Forelæsning 2. Halvlederdioder

Elektron-hul overgang og dens egenskaber. En elektron-hul-forbindelse er et tyndt lag mellem to dele af en halvlederkrystal, hvor den ene del har elektronisk ledningsevne og den anden har hulledningsevne. Teknologisk proces Oprindelsen af ​​elektron-hul-overgangen kan være forskellig: fusion (legeringsdioder), diffusion af et stof til et andet (diffusionsdioder), epitaksi - orienteret vækst af en krystal på overfladen af ​​en anden (epitaksiale dioder) osv. Efter design , elektron-hul overgange kan være symmetriske og asymmetriske, skarpe og glatte, plane og spidse osv. Men for alle typer overgange er hovedegenskaben asymmetrisk elektrisk ledningsevne, hvor krystallen passerer strøm i én retning, men ikke passerer i den anden.

Strukturen af ​​elektron-hul-overgangen er vist i fig. 2.1 a. En del af denne overgang er dopet med en donorurenhed og har elektronisk ledningsevne(N - område). Den anden del, doteret med en acceptorurenhed, har hulledningsevne (P - område). Elektronkoncentrationen i den ene del og hulkoncentrationen i den anden er signifikant forskellige. Derudover er der en lille koncentration i begge dele mindre medier.

Elektroner i N-regionen har en tendens til at trænge ind i P-regionen, hvor elektronkoncentrationen er meget lavere. På samme måde flytter huller fra P-regionen til N-regionen. Som følge af modbevægelse af modsatte ladninger opstår der en såkaldt diffusionsstrøm. Elektroner og huller, der har krydset grænsefladen, efterlader modsatte ladninger, som forhindrer videre passage af diffusionsstrømmen. Som et resultat etableres dynamisk ligevægt ved grænsen, og når N- og P-regionerne er lukkede, løber der ingen strøm i kredsløbet. Fordelingen af ​​rumladningstæthed i overgangen er vist i fig. 2,1 b.

I dette tilfælde vises et iboende elektrisk felt E iboende inde i krystallen ved grænsefladen, hvis retning er vist i fig. 2.1. Styrken af ​​dette felt er maksimal ved grænsefladen, hvor fortegnet for rumladningen pludselig ændres. I nogen afstand fra grænsefladen er der ingen rumladning, og halvlederen er neutral.

Højden af ​​potentialbarrieren ved pn-forbindelsen bestemmes af kontaktpotentialforskellen mellem N- og P-regionerne. Kontaktpotentialeforskellen afhænger igen af ​​koncentrationen af ​​urenheder i disse områder:

hvor  T =kT/q er det termiske potentiale, N n og P p er koncentrationerne af elektroner og huller i N- og P-regionerne, n i er bærerkoncentrationen i den udopede halvleder.

Kontaktpotentialforskellen for germanium er 0,6... 0,7V, og for silicium - 0,9...1,2V. Højden på potentialbarrieren kan ændres ved at påføre en ekstern spænding til p-krydset. Hvis en ekstern spænding skaber et felt i et p-n-kryds, der falder sammen med det interne, så stiger højden af ​​potentialbarrieren; med omvendt polaritet af den påførte spænding falder højden af ​​potentialbarrieren. Hvis den påførte spænding

Udover diffusionsstrømmen indeholder jævnstrømmen en ledningsstrøm, der strømmer ind modsatte retning Derfor vil den samlede strøm, når p-n-forbindelsen forspændes fremad, være lig med forskellen mellem diffusionsstrømmen (2.2) og ledningsstrømmen:

Ligning (2.3) kaldes Ebers-Moll-ligningen, og den tilsvarende strøm-spændingskarakteristik for p-n-krydset er vist i fig. 2.3. Da det termiske potentiale ved  t =ZOOK er T=25mV, kan vi allerede ved U = 0,1 V antage, at

Differentialmodstanden af ​​p-n-forbindelsen kan bestemmes ved hjælp af formel (2.3):

hvor får vi det fra

Så for eksempel ved en strøm I = 1A og  t = 25 mV, er krydsets differensmodstand 25 m0m.

Grænseværdien af ​​spændingen ved p-n-krydset med fremadgående bias overstiger ikke kontaktpotentialforskellen  k. Omvendt spænding er begrænset af p-n-overgangens sammenbrud. Nedbrydning af et pn-kryds opstår på grund af lavinemultiplikation af minoritetsbærere og kaldes lavinenedbrydning. Under et lavinesammenbrud af et p-n-kryds stiger strømmen gennem krydset uden grænser ved en konstant spænding over det, som vist i fig. 2.3.

En halvleder-p-n-junction har en kapacitans, dvs almindelig sag er defineret som forholdet mellem ladningsstigningen ved krydset og spændingsfaldsstigningen over den, dvs. C=dq/du. Forbindelsens kapacitans afhænger af værdien og polariteten af ​​den eksterne påførte spænding. Med omvendt spænding over krydset kaldes denne kapacitans en barriere og bestemmes af formlen

hvor  k er kontaktpotentialforskellen, U er den omvendte spænding ved krydset, C bar (0) er værdien af ​​barrierekapaciteten ved U = 0, som afhænger af arealet af p-n krydset og egenskaberne af halvlederkrystallen. Afhængigheden af ​​barrierekapacitansen af ​​den påførte spænding er vist i fig. 2.4.

Teoretisk eksisterer barrierekapacitans ved en fremadgående spænding ved p-n krydset, men den shuntes af en lav differentialmodstand r differential.

Når p-n krydset er fremadrettet, har diffusionskapacitansen en meget større indflydelse, hvilket afhænger af værdien af ​​den fremadgående strøm I og levetiden for minoritetsbærere  p. Denne kapacitans er ikke relateret til forspændingsstrømmen, men giver samme faseforskydning mellem spænding og strøm som en normal kapacitans. Værdien af ​​diffusionskapacitet kan fås ud fra formlen

Den totale kapacitans af krydset under fremadgående bias bestemmes af summen af ​​barriere- og diffusionskapacitanserne

Når krydset er omvendt forspændt, er der ingen diffusionskapacitans, og den samlede kapacitans består kun af barrierekapaciteten.

Halvleder diode kaldet en enhed, der har to udgange og en (eller flere) p-n-forbindelser. Alle halvlederdioder kan opdeles i to grupper: ensretter og special. Ensretterdioder er, som navnet antyder, designet til at ensrette vekselstrøm. Afhængig af frekvens og form AC spænding De er opdelt i højfrekvent, lavfrekvent og puls. Særlige typer halvlederdioder bruger forskellige p-n egenskaber-overgange; nedbrudsfænomen, barrierekapacitans, tilstedeværelse af områder med negativ modstand osv.

Strukturelt er ensretterdioder opdelt i plan- og punktdioder og i henhold til fremstillingsteknologi i legering, diffusion og epitaksial. På grund af det store område af pn-krydset bruges plane dioder til at rette op på store strømme. Punktdioder har lille område overgang og er derfor designet til at rette op på små strømme. For at øge lavine-nedbrydningsspændingen bruges ensrettersøjler, der består af en række dioder forbundet i serie.

Ensretterdioder høj effekt kaldet magt. Materialet til sådanne dioder er normalt silicium eller galliumarsenid. Germanium bruges praktisk talt ikke på grund af dets stærke temperaturafhængighed omvendt strøm. Siliciumlegeringsdioder bruges til at ensrette vekselstrøm med en frekvens på op til 5 kHz. Siliciumdiffusionsdioder kan fungere ved højere frekvenser, op til 100 kHz. Silicium epitaksiale dioder med et metalsubstrat (med en Schottky-barriere) kan bruges ved frekvenser op til 500 kHz. Galliumarseniddioder er i stand til at fungere i frekvensområdet op til flere MHz.

Med en stor strøm gennem pn-forbindelsen falder en betydelig spænding i hovedparten af ​​halvlederen, og den kan ikke forsømmes. Under hensyntagen til udtryk (2.4) har ensretterdiodens strøm-spændingskarakteristik formen

hvor R er volumenmodstanden af ​​halvlederkrystallen, som kaldes seriemodstanden.

Den konventionelle grafiske betegnelse for en halvlederdiode er vist i fig. 2.5 a, og dens struktur i fig. 2,5 b. Diodeelektroden, der er forbundet til region P, kaldes anoden (svarende til en elektrisk vakuumdiode), og elektroden, der er forbundet til region N, kaldes katoden. Den statiske strøm-spændingskarakteristik af dioden er vist i fig. 2,5 tommer.

Strømdioder er normalt karakteriseret ved et sæt statiske og dynamiske parametre. De statiske parametre for dioden inkluderer:

Spændingsfald U np over dioden ved en vis værdi af fremadstrøm;

Omvendt strøm I rev ved en vis værdi af omvendt spænding;

Gennemsnitlig værdi af fremadstrøm I np.cp ;

Puls omvendt spænding U rev.i.

De dynamiske parametre for en diode inkluderer dens tids- eller frekvenskarakteristika. Disse parametre omfatter:

gendannelsestid treverse spænding;

Stigningstid for fremadstrøm I var;

Begræns frekvens uden at reducere diodetilstande f max.

Statiske parametre kan indstilles ved hjælp af strøm-spændingskarakteristikken for dioden, som er vist i fig. 2,5 tommer. Typiske værdier af statiske parametre for effektdioder er angivet i tabellen. 2.1.

T
tabel 2.1

Diodens omvendte genopretningstid t oc er hovedparameteren for ensretterdioder, der karakteriserer deres inertiegenskaber. Det bestemmes, hvornår dioden skifter fra en given fremstrøm I pr til en given omvendt spænding U arr. Graferne for en sådan omskiftning er vist i fig. 2,6 a. Testdiagrammet vist i fig. 2.6 b, er en halvbølge ensretter, der arbejder på en resistiv belastning Rn og forsynes fra en rektangulær spændingskilde.

Spændingen ved kredsløbets indgang på tidspunktet t=0 springer positiv værdi Um. På grund af diffusionsprocessens inerti optræder strømmen i dioden ikke øjeblikkeligt, men stiger over tid t ext. Sammen med stigningen i strømmen i dioden falder spændingen på dioden, hvilket efter t nar bliver lig med U pr. På tidspunktet t 1 etableres en stationær mode i kredsløbet, hvor diodestrømmen i = I n  U m /R n.

Denne situation opretholdes indtil tidspunktet t2, hvor forsyningsspændingens polaritet er vendt. Ladningerne, der er akkumuleret ved grænsen af ​​pn-krydset, holder dog dioden i åben tilstand i nogen tid, men retningen af ​​strømmen i dioden er omvendt. I det væsentlige forekommer ladningsresorption ved grænsen af ​​p-n-forbindelsen (dvs. udledning af ækvivalent kapacitet). Efter resorptionstidsintervallet t løb begynder processen med at slukke for dioden, dvs. processen med at genoprette dens låseegenskaber.

På tidspunktet t3 bliver spændingen på dioden nul og får efterfølgende den modsatte værdi. Processen med at genoprette diodens blokeringsegenskaber fortsætter indtil tidspunktet t 4, hvorefter dioden låses. På dette tidspunkt bliver strømmen i dioden nul, og spændingen når værdien -U m, - Således kan tiden tres tælles fra overgangen Ud gennem nul, indtil diodestrømmen når nulværdien I d = 0.

Overvejelse af processerne med at tænde og slukke for en ensretterdiode viser, at den ikke er en ideel ventil og under visse forhold har en ledningsevne på omvendt retning. Resorptionstiden for minoritetsbærere i en pn-forbindelse kan bestemmes af formlen

hvor  p er minoritetsbærernes levetid.

Gendannelsestiden for omvendt spænding på dioden kan estimeres ved hjælp af det omtrentlige udtryk

Det skal bemærkes, at når Rn = 0 (hvilket svarer til driften af ​​dioden på en kapacitiv belastning), kan den omvendte strøm gennem dioden i det øjeblik, den slukkes, være mange gange højere end belastningsstrømmen i stationær tilstand.

Fra undersøgelse af graferne i fig. 2.6 a følger, at effekttabet i dioden stiger kraftigt, når den tændes og især når den slukkes. Som følge heraf stiger tabene i dioden med stigende frekvens af den ensrettede spænding. Når dioden arbejder med en lavfrekvent og harmonisk form af forsyningsspændingen, er der ingen højamplitude strømimpulser, og tabene i dioden reduceres kraftigt.

Når temperaturen på diodelegemet ændres, ændres dens parametre. Denne afhængighed skal tages i betragtning ved udvikling af udstyr. Fremadspændingen på dioden og dens omvendte strøm afhænger mest af temperaturen. Temperaturkoefficienten for spænding (TCV) på dioden har negativ betydning, da når temperaturen stiger, falder spændingen over dioden. Tilnærmelsesvis kan vi antage, at TKN U pr = -2mV/K.

Diodens omvendte strøm afhænger endnu stærkere af husets temperatur og har en positiv koefficient. Med en stigning i temperaturen for hver 10°C stiger den omvendte strøm for germaniumdioder 2 gange og siliciumdioder 2,5 gange.

Tab i ensretterdioder kan beregnes ved hjælp af formlen

hvor P pr - tab i dioden under den fremadgående retning af strømmen, P arr - tab i dioden under omvendt strøm, P rec - tab i dioden i det omvendte genopretningstrin.

Den omtrentlige værdi af terminstab kan beregnes ved hjælp af formlen

hvor I pr.sr og U pr.sr er gennemsnitsværdierne af den fremadgående strøm og fremadspændingen på dioden. På samme måde kan du beregne strømtabet under omvendt strøm:

Og endelig bestemmes tab på omvendt genopretningsstadiet af formlen

hvor f er frekvensen af ​​vekselspændingen.

Efter beregning af effekttabet i dioden skal temperaturen på diodelegemet bestemmes ved hjælp af formlen

hvor T p.max = 150 0 C er den maksimalt tilladte temperatur for diodekrystallen, R p.c. - termisk modstand af forbindelsesdiodelegemet (angivet i referencedataene for dioden), Tk.max - den maksimalt tilladte temperatur for diodelegemet.

Schottky barriere dioder. For at rette op på lavfrekvente spændinger er Schottky-barrieredioder (SBD'er) meget brugt. Disse dioder bruger metal-til-halvleder-kontakt i stedet for en pn-forbindelse. Ved kontaktpunktet opstår halvlederlag, der er udtømt for ladningsbærere, som kaldes gatelag. Dioder med en Schottky-barriere adskiller sig fra dioder med en pn-forbindelse i følgende parametre:

Lavere fremadgående spændingsfald;

Har lavere omvendt spænding;

Højere lækstrøm;

Der er næsten ingen omvendt gendannelsesafgift.

To hovedkarakteristika gør disse dioder uundværlige i designet af lavspændings-, højfrekvente ensrettere: lavt fremadgående spændingsfald og lav tilbagespændingstid. Derudover betyder fraværet af ikke-primære medier, der kræver restitutionstid fysisk fravær koblingstab på selve dioden.

I Schottky-barrieredioder er det fremadgående spændingsfald en funktion af den omvendte spænding. Den maksimale spænding af moderne Schottky-dioder er omkring 150V. Ved denne spænding er DS'ens fremadspænding 0,2...0,3V mindre end fremadspændingen for dioder med en p-n-forbindelse.

Fordelene ved en Schottky-diode bliver især mærkbare ved ensretning af lave spændinger. For eksempel har en 45-volts Schottky-diode en fremadspænding på 0,4...0,6V, og ved samme strøm har en diode med en p-n-forbindelse et spændingsfald på 0,5...1,0 V. Når omvendt spænding falder til 15V fremadspænding falder til 0,3...0,4V. I gennemsnit kan brugen af ​​Schottky-dioder i en ensretter reducere tabene med ca. 10...15%. Den maksimale driftsfrekvens for DS overstiger 200 kHz ved en strøm på op til 30 A.

Forelæsning 3. Særlige typer af halvlederdioder

Typer af halvlederdioder. Særlige halvlederdioder omfatter enheder, der bruger særlige egenskaber p-n junctions: kontrolleret halvleder kapacitans - varicaps og varactors; Zener og lavine surf - zener dioder; tunnel effekt- tunnel- og reversdioder; fotoelektrisk effekt - fotodioder; fotonrekombination af ladningsbærere - LED'er; flerlagsdioder - dinistorer. Derudover er nogle typer enheder med tre terminaler, såsom tyristorer og dobbeltbasede dioder, klassificeret som dioder.

Varicaps er halvlederdioder, der bruger barrierekapacitansen for en p-n-forbindelse. Denne kapacitans afhænger af den omvendte spænding, der påføres dioden og falder, når den stiger. Kvalitetsfaktoren for barrierekapacitansen af ​​en varicap kan være ret høj, da den shuntes af en ret høj modstand af dioden ved omvendt bias.

En skematisk repræsentation af en varicap er vist i fig. 3.1 a, og dens kapacitans-spændingskarakteristik er vist i fig. 3,1 b. Symbol varicapa indeholder fem elementer. Det første element angiver det materiale, hvoraf varicapen er lavet (K - silicium). Det andet element angiver, at dioden tilhører varicap-underklassen (B - varicap). Det tredje element er et tal, der bestemmer formålet med varicaps (1 - for at indstille varicaps, 2 - for at multiplicere varicaps). Det fjerde element er serienummer udvikling. Og endelig svarer det femte element til screening efter parametre. Så for eksempel i fig. 3.1 b viser karakteristika for KV117A varicap.

Den teoretiske værdi af varicap-kapaciteten kan bestemmes af formlen

hvor C 0 er startkapacitansen for varicap ved U in = 0, U in er spændingen på varicap,  k er kontaktpotentialforskellen.

Hovedparametrene for en varicap er: dens begyndelseskapacitet Co, kvalitetsfaktor Qc, kapacitansoverlapskoefficient Kc. Kvalitetsfaktoren for en varicap bestemmes af forholdet mellem den reaktive effekt af varicap Q og effekten P:

*I det følgende er alle dioder (dvs. to-elektrode-enheder med en n-p-forbindelse) betegnet VD eller D, som i fig. 3.1.

Kapacitans overlapskoefficienten er defineret som forholdet mellem den maksimale kapacitans C max af en varicap og dens minimum kapacitans C min

Derudover angiver de ofte temperaturkoefficienten for varicap-kapaciteten  c = C/T og den begrænsende frekvens fpre, ved hvilken kvalitetsfaktoren for varicap reduceres til Q = 1.

Kvalitetsfaktoren for en varicap stiger med stigende omvendt spænding og faldende driftsfrekvens. Grafer over afhængigheden af ​​kvalitetsfaktoren for KV117A varicap på frekvens og omvendt spænding er vist i fig. 3.2.

Et tilsvarende varicap-kredsløb er vist i fig. 3.3, hvor C b er barrierekapacitansen, R w er modstanden af ​​krydset og de lækager, der shunter det på grund af udformningen af ​​varicap, R p er modstanden af ​​halvledermaterialet, p-n region og kontakt. Impedansen af ​​varicap er givet af

Kvalitetsfaktoren for en varicap i lavfrekvensområdet i overensstemmelse med (3.4) kan bestemmes af formlen

hvoraf det følger, at den stiger med stigende frekvens.

Ved høje frekvenser, hvis betingelsen C b Rw >>1 er opfyldt, kan modstanden Rn negligeres, og så afhænger kvalitetsfaktoren af ​​varicap af frekvensen ifølge formlen

det vil sige, at den aftager med stigende frekvens.

Det følger heraf, at kvalitetsfaktoren for en varicap har et maksimum, som svarer til frekvensen

i dette tilfælde kan den maksimale kvalitetsfaktor findes ved hjælp af formlen

I fig. Figur 3.3 b viser afhængigheden af ​​kvalitetsfaktoren Q af frekvensen for varicaps lavet af silicium og galliumarsenid. Det kan ses af graferne, at for galliumarsenid varicaps er den optimale frekvens ~ 1 kHz, mens den for silicium varicaps næsten når 1 MHz.

Varicaps bruges i forskellige elektroniske kredsløb ah: modulatorer, afstembare resonanskredsløb, elektronisk afstemte generatorer, parametriske forstærkere og generatorer osv. I Fig. 3.4 viser et diagram over et resonanskredsløb med elektronisk tuning vha DC spænding U p. Tuningspændingen leveres til midtpunkt to back-to-back serieforbundne varicaps VD1 og VD2 gennem en ekstra modstand Rd. Denne inkludering af varicaps gør det muligt at øge tuning stejlheden og eliminerer behovet for at bruge en adskillende kondensator. Specielt til sådanne ordninger producerer industrien dobbelte varicaps af typen KVS111 eller KVS120.

Zener dioder- Disse er halvlederdioder, der fungerer i lavine-nedbrudstilstand. Når en halvlederdiode er omvendt forspændt, opstår der en elektrisk lavinesammenbrud af pn-forbindelsen. Ydermere, over en lang række strømændringer gennem dioden, ændres spændingen over den meget lidt. For at begrænse strømmen gennem zenerdioden er en modstand forbundet i serie med den. Hvis den strøm, der forbruges i den i nedbrudstilstanden, ikke overstiger det maksimalt tilladte, kan zenerdioden i denne tilstand fungere på ubestemt tid. I fig. 3.5a viser en skematisk repræsentation af zenerdioder, og fig. 3.5 b viser deres strøm-spændingskarakteristika.

Stabiliseringsspændingen af ​​zenerdioder afhænger af temperaturen. I fig. 3.56 viser den stiplede linje bevægelsen af ​​strøm-spændingskarakteristika med stigende temperatur. Det er indlysende, at en stigning i temperaturen øger lavine-nedbrydningsspændingen ved Ust > 5V og sænker den ved Ust< 5 В. Иначе говоря, стабилитроны с напряжением стабилизации больше 5 В имеют положительный температурный коэффициент напряжения (ТКН), а при U cт < 5В - отрицательный. При U cт =6...5B ТКН близок к нулю.

Nogle gange bruges et fremadgående spændingsfald over en diode til at stabilisere spændingen. Sådanne enheder kaldes i modsætning til zenerdioder stabistorer. I området med fremadgående bias af p-n-krydset har spændingen over den en værdi på 0,7 ... 2V og afhænger lidt af strømmen. I denne henseende giver stabistorer dig mulighed for kun at stabilisere lave spændinger (ikke mere end 2V). For at begrænse strømmen gennem stabilisten er en modstand også forbundet i serie med den. I modsætning til zenerdioder, når temperaturen stiger, falder spændingen på stabilistoren, da fremadspændingen på dioden har en negativ TKN. Zenerdiodeforbindelseskredsløbet er vist i fig. 3.6 a, og stabistoren - i fig. 3,6 b.

Ovenstående karakter af temperaturafhængigheden af ​​spændingen af ​​zenerdioderne skyldes forskellige typer sammenbrud i dem. I brede kryds ved feltstyrker op til 5*10 4 V/cm sker lavinesammenbrud. Et sådant nedbrud ved en overgangsspænding > 6V har en positiv temperaturkoefficient.

I smalle passager med høj spænding elektrisk felt(mere end 1,4 * 10 6 V) observeres et sammenbrud, som kaldes Zener. Dette nedbrud sker ved lav krydsspænding (mindre end 5V) og er karakteriseret ved en negativ temperaturkoefficient. Når spændingen i krydset er fra 5 til 6V, eksisterer begge typer nedbrud samtidigt, så temperaturkoefficienten er tæt på nul. Afhængighedsgraf temperaturkoefficient TKH st fra stabiliseringsspændingen U st er vist i fig. 3.7.

De vigtigste parametre for zenerdioder er:

Stabilisering spænding U st;

Temperaturkoefficient for spændingsstabilisering TKN st;

Tilladt strøm gennem zenerdiode I st.add.

Differentialmodstand af zenerdioden r st.

For pulserede zenerdioder er koblingstiden for zenerdioden t på normaliseret, og for dobbeltsidede zenerdioder normaliseres stabiliseringsspændingsasymmetrien U st = U st1 – U st2.

Zenerdiode differentiel modstand er en parameter, der karakteriserer hældningen af ​​strøm-spændingskarakteristikken i nedbrydningsområdet. I fig. Figur 3.8a viser den lineariserede karakteristik af zenerdioden, ved hjælp af hvilken du kan bestemme dens differensmodstand og konstruere det tilsvarende kredsløb vist i fig. 3,8 b.

OG
ved at bruge den vist i fig. 3,8 b ækvivalent kredsløb, kan du beregne den enkleste spændingsstabilisator vist i fig. 3,9 a. Ved at udskifte zenerdioden med dens tilsvarende kredsløb får vi designkredsløbet vist i fig. 3,9 b. Til dette skema kan du skrive et ligningssystem

Som et resultat af løsningen af ​​ligningssystemet (3.9) opnår vi spændingen ved udgangen af ​​stabilisatoren

Ved at erstatte værdien af ​​I n får vi endelig

Af udtryk (3.11) følger, at stabilisatorens udgangsspænding afhænger af spændingen ved indgangen til stabilisatoren U in, belastningsmodstanden I n og strømgrænsen R g, samt parametrene for zenerdioden U st. og r st.

Symbolet for en zenerdiode inkluderer: halvledermateriale (K - silicium); betegnelse af underklassen af ​​zenerdioder (bogstav C); et tal, der angiver styrken af ​​zenerdioden; to tal, der svarer til stabiliseringsspændingen, og et bogstav, der angiver en design- eller husfunktion. For eksempel svarer KS168A zenerdioden til en laveffekts zenerdiode (strøm mindre end 0,3 A) med en stabiliseringsspænding på 6,8 V, i et metalhus.

Udover spændingsstabilisering bruges zenerdioder også til at begrænse spændingsimpulser og i beskyttelseskredsløb forskellige elementer fra at øge spændingen på dem.

Tunnel dioder. Tunneleffekten er passagen af ​​strøm gennem et pn-kryds. I dette tilfælde begynder strømmen at passere gennem krydset ved en spænding, der er betydeligt lavere end kontaktpotentialforskellen. Tunneleffekten opnås ved at skabe et meget tyndt udtømningslag, som i en tunneldiode når 0,01 mikron. Med et så tyndt udtømt lag i sig, selv ved en spænding på 0,6...0,7 V, når feltstyrken (5...7)*10 5 V/cm. Samtidig løber en betydelig strøm gennem sådan en smal p-n-kryds.

Denne strøm løber i begge retninger, kun i forspændingsområdet stiger strømmen først, og efter at have nået værdien I max, ved spænding U 1, falder den ret kraftigt til I min ved spænding U 2. Faldet i strøm skyldes, at med stigende spænding i fremadgående retning, falder antallet af elektroner, der er i stand til at lave en tunnelovergang. Ved spænding U 2 bliver antallet af sådanne elektroner nul, og tunnelstrømmen forsvinder.

Med en yderligere stigning i spændingen over U2 er den fremadgående strømstrøm den samme som for en konventionel diode og bestemmes af diffusion.

På grund af den meget lille tykkelse af p-n overgangslaget er overgangstiden gennem det meget kort (op til 10 13 – 10 14 s), derfor er tunneldioden en næsten inertifri enhed. I konventionelle dioder passerer elektroner gennem krydset på grund af diffusion, dvs. Så langsom. Strømspændingskarakteristikken for tunneldioden er vist i fig. 3.10 a, og dens skematiske repræsentation er i fig. 3,10 b.

Tre hovedsektioner kan skelnes i strøm-spændingskarakteristikken for en tunneldiode: den indledende sektion af strømvækst fra punkt 0 til I max, sektionen af ​​strømnedgang fra I max til I min, og sektionen af ​​yderligere strømvækst fra Jeg er med. Det er indlysende, at den faldende sektion, hvor et positivt spændingstilvækst U > 0 svarer til et negativt strømtilvækst I, har en negativ modstand (eller negativ ledningsevne -G).

Det ækvivalente kredsløb af tunneldioden ved det valgte driftspunkt i den negative modstandssektion for et lille signal har formen vist i fig. 3,10 tommer. I dette diagram er C diodens totale kapacitans ved minimumspunktet for strøm-spændingskarakteristikken, -G er den negative ledningsevne i den faldende sektion, r n er seriemodstanden af ​​tab, L er induktansen af ​​ledningerne.

Generatorkredsløbet ved hjælp af en tunneldiode er vist i fig. 3.11 a. I dette kredsløb er tunneltrioden TD forbundet i serie med belastningen og en konstant spændingskilde E. For at der kan opstå svingninger i dette kredsløb, skal to betingelser være opfyldt. Den første betingelse er, at kildespændingen E sikrer, at TD'ens driftspunkt er placeret i den negative modstandssektion (den faldende sektion). Den anden betingelse er, at TD'ens negative modstand er større end den positive belastningsmodstand RH (dvs. 1/G > RH).

I fig. 3.11 b viser, hvordan man vælger strømkildespændingen E for en given belastningsmodstand R H. To punkter er plottet på akserne af strøm-spændingskarakteristikken for TD'en. Spændingsaksen viser strømkildespændingen E, som svarer til spændingen på dioden med en kortsluttet belastning RH, og strømaksen viser strømmen E/RH, som svarer til en kortsluttet TD. Disse to punkter er forbundet med en ret linje, som kaldes belastningen. Skæringspunktet mellem belastningslinjen R H og strømspændingskarakteristikken for TD svarer til deres lige strøm (hvilket er nødvendigt, når de forbindes i serie) og bestemmer driftspunktets position.

Som det kan ses af fig. 3.11 b, kan driftspunktet på faldsektionen opnås på to måder at trække lastlinjen. Belastningslinje 1, trukket gennem punkterne E 1 og E 1 /R H2, skærer strøm-spændingskarakteristikken for TD i tre punkter A, B og C. Det er klart, når der tilsluttes strøm til kredsløbet, vil det første være driftspunkt A , hvor modstanden af ​​TD er positiv, og der vil derfor ikke være nogen generation.

Belastningslinje 2, trukket mellem punkterne E 2 og E 2 / R H3, skærer kun TD'ens strøm-spændingskarakteristik i ét punkt B. Dette valg af forsyningsspænding E 2 og belastning R H3 giver mulighed for svingninger i kredsløbet . For at bestemme den tilladte belastningsmodstand finder vi den negative modstand af TD'en. For at gøre dette bestemmer vi TD'ens samlede modstand ved hjælp af dets ækvivalente kredsløb (fig. 3.10 c).

En halvlederdiode kaldes en elektrisk konverter halvleder enhed med en ensretterende elektrisk forbindelse, med 2 udgange.

Struktur af en halvlederdiode med elektron-hul overgang og dens konventionelle grafiske betegnelse er vist i fig. 1.2, a, b.

Bogstaverne p og n angiver lag med henholdsvis p-type og n-type ledningsevne.

Typisk varierer koncentrationerne af de fleste ladningsbærere (huller i p-laget og elektroner i n-laget) meget. Halvlederlaget med en højere koncentration kaldes emitteren, og laget med en lavere koncentration kaldes basen.

Dernæst vil vi overveje hovedelementerne i dioden (p-n-junction og ikke-ensretter metal-halvleder-kontakt), de fysiske fænomener, der ligger til grund for driften af ​​dioden, samt vigtige begreber, bruges til at beskrive en diode.

Dyb forståelse fysiske fænomener og beherskelse af disse begreber er ikke kun nødvendigt for korrekt at vælge specifikke typer dioder og bestemme driftstilstandene for de tilsvarende kredsløb ved at udføre traditionelle beregninger ved hjælp af en eller anden teknik.

På grund af den hurtige introduktion i praksis af ingeniørarbejde moderne systemer kredsløbsmodellering, skal disse fænomener og koncepter konstant holdes for øje, når de udføres matematisk modellering.

Simuleringssystemer forbedres hurtigt og matematiske modeller elementer i elektroniske kredsløb tager i stigende grad hensyn til de mest "subtile" fysiske fænomener. Dette gør en konstant uddybning af viden inden for det beskrevne område yderst ønskværdig og en forståelse af de grundlæggende fysiske fænomener samt brug af relevante grundbegreber nødvendig.

Nedenstående beskrivelse af hovedfænomenerne og begreberne skal blandt andet forberede læseren på en systematisk undersøgelse af problemstillingerne omkring matematisk modellering af elektroniske kredsløb.

De fænomener og begreber, der diskuteres nedenfor, skal være kendt, når man studerer ikke kun dioden, men også andre enheder.

Struktur af p-n kryds.

Lad os først se på halvlederlag isoleret fra hinanden (fig. 1.3).

Lad os afbilde de tilsvarende bånddiagrammer (fig. 1.4).

I Russisk litteratur i elektronik er niveauerne af bånddiagrammer og forskellene mellem disse niveauer ofte kendetegnet ved potentialer og potentialeforskelle, idet man måler dem i volt, for eksempel er det angivet, at båndgabet f 5 for silicium er 1,11 V.

Samtidig implementerer fremmedkredsløbsmodelleringssystemer den tilgang, at de angivne niveauer og niveauforskelle er karakteriseret ved en eller anden energi og måles i elektronvolt (eV), for eksempel som svar på en anmodning fra et sådant system om båndgab i tilfælde af en siliciumdiode, værdi 1,11 eV.

Dette arbejde bruger den tilgang, der er vedtaget i den hjemlige litteratur.

Overvej nu de kontaktende lag af halvlederen (fig. 1.5).

I kontaktende lag af en halvleder sker diffusion af huller fra lag p til lag n, hvilket skyldes, at deres koncentration i lag p er væsentligt større end deres koncentration i lag n (der er en hulkoncentrationsgradient). En lignende årsag sikrer diffusionen af ​​elektroner fra lag n til lag p.

Diffusionen af ​​huller fra lag p til lag n reducerer for det første deres koncentration i grænseområdet af lag p og for det andet reducerer koncentrationen af ​​frie elektroner i grænseområdet af lag n på grund af rekombination. Diffusionen af ​​elektroner fra lag n til lag p har lignende resultater. Som følge heraf opstår der i grænseområderne af lag p og lag n et såkaldt udtømt lag, hvor koncentrationen af ​​mobile ladningsbærere (elektroner og huller) er lav. Udtømningslaget har en stor resistivitet.

Udtømningslagets urenhed-ioner kompenseres ikke for af huller eller elektroner. Tilsammen danner ionerne ukompenserede rumladninger, hvilket skaber et elektrisk felt med en styrke E angivet i fig. 1.5. Dette felt forhindrer overgangen af ​​huller fra lag p til lag n og overgangen af ​​elektroner fra lag n til lag p. Det skaber en såkaldt driftstrøm af mobile ladningsbærere, der flytter huller fra lag n til lag p og elektroner fra lag p til lag n.

I steady state er driftfluxen lig med diffusionsfluxen forårsaget af koncentrationsgradienten. I en asymmetrisk pn-forbindelse er ladningen i laget med en lavere urenhedskoncentration, dvs. i basen, mere omfattende.

Lad os afbilde bånddiagrammet for kontaktlag (fig. 1.6), idet der tages højde for, at Fermi-niveauet for dem er det samme.

Overvejelser af strukturen af ​​pn-krydset og undersøgelse af bånddiagrammet (fig. 1.6) viser, at der opstår en potentiel barriere i overgangsregionen. For silicium er højden Af af den potentielle barriere ca. 0,75 V.

Lad os acceptere betingelsen om, at potentialet for et punkt fjernt fra overgangen i laget p lig med nul. Lad os plotte afhængigheden af ​​potentialet Ф af x-koordinaten for det tilsvarende punkt (fig. 1.7). Som det ses af figuren, svarer koordinatværdien x = 0 til grænsen for halvlederlagene.

Det er vigtigt at bemærke, at de ovenfor præsenterede bånddiagrammer og grafen for potentialet Ф (fig. 1.7) nøje svarer til den tilgang, der anvendes i litteraturen om halvlederfysik, ifølge hvilken potentialet bestemmes for en elektron med negativ ladning.

I elektroteknik og elektronik er det defineret som det arbejde, der udføres af feltstyrker for at overføre en enhed positiv ladning.

Lad os plotte afhængigheden af ​​Fe-potentialet, bestemt på basis af en elektroteknisk tilgang, på x-koordinaten (fig. 1.8).

Nedenfor vil vi udelade indekset "e" i betegnelsen af ​​potentiale og kun bruge den elektrotekniske tilgang (med undtagelse af zonediagrammer).

Direkte og omvendt tænder p-n-overgang. Idealiseret matematisk beskrivelse overgangskarakteristika.

Lad os forbinde en ekstern kilde til p-n krydset som vist i fig. 1.9. Dette er den såkaldte direkte forbindelse af p-n krydset. Som et resultat vil den potentielle barriere falde med værdien u (fig. 1.10), driftfluxen vil falde, p-n krydset vil gå i en ikke-ligevægtstilstand, og den såkaldte fremadgående strøm vil strømme gennem den.

Lad os forbinde kilden til p-n krydset som vist i fig. 1.11. Dette er den såkaldte reverse switching af p-n-krydset. Nu vil den potentielle barriere stige med u (fig. 1.12). I det pågældende tilfælde vil gennem pn-krydset være meget lille. Dette er det såkaldte omvendte, som sikres ved den termiske generering af elektroner og huller i områder, der støder op til pn-forbindelsesområdet.

Imidlertid skaber rumladninger et elektrisk felt, som igen mest signifikant påvirker bevægelsen af ​​frie elektricitetsbærere, dvs. processen med strømflow.

Når det omvendte stiger, stiger arealet af rumladninger (hovedsageligt på grund af basen) og mængden af ​​ladning i hvert lag (p og n) af halvlederen. Denne stigning sker uforholdsmæssigt: med et stort modul omvendt spænding, stiger ladningen med stigende modul langsommere end med en lille modul omvendt spænding.

Lad os give en forklarende illustration (fig. 1.19), hvor vi bruger notationen:

Q er rumladningen i n-laget af halvlederen;

u er den eksterne spænding, der påføres p-n krydset.

Lad os med f betegne funktionen, der beskriver Q's afhængighed af u. I overensstemmelse med ovenstående

I praksis med matematisk modellering (og i manuelle beregninger) er det praktisk og derfor sædvanligt ikke at bruge dette udtryk, men et andet, opnået fra dette som et resultat af differentiering. I praksis er den såkaldte barrierekapacitans C 6ap af et p-n-kryds meget udbredt, og per definition er C 6ap = | dQ/du | Lad os tegne grafer for Q (fig. 1.20) og C-bjælke (fig. 1.21).

Fænomenet fremkomst og ændring i rumladningen af ​​ikke-ligevægtsbærere af elektricitet. Diffusionskapacitet.

Hvis ekstern kilde forskyder p-n-krydset i fremadgående retning (u> 0), så begynder injektion (emission) - strømmen af ​​minoritetsbærere af elektricitet ind i det overvejede halvlederlag. I tilfælde af et asymmetrisk pn-kryds (hvilket normalt sker i praksis), spilles hovedrollen ved injektion fra emitteren til basen.

Vi antager endvidere, at krydset er asymmetrisk, og at emitteren er lag p og basen er lag n. Så er injektion indføringen af ​​huller i lag n. Konsekvensen af ​​injektion er udseendet af huller i bunden af ​​en rumladning.

Det er kendt, at i halvledere forekommer fænomenet dielektrisk afslapning (Maxwell-relaksation), som består i, at den resulterende rumladning næsten øjeblikkeligt kompenseres af ladningen for at nærme sig frie bærere af et andet tegn. Dette sker på omkring 10 -12 s eller 10 -11 s.

I overensstemmelse med dette vil ladningen af ​​huller, der kommer ind i basen, næsten øjeblikkeligt blive neutraliseret af den samme ladning af elektroner.

Vi bruger følgende notation:

Q er volumenladningen af ​​ikke-ligevægtsbærere i basen;

u er den eksterne spænding, der påføres p-n-forbindelsen;

f er en funktion, der beskriver Q's afhængighed af u.

Lad os give en forklarende illustration (fig. 1.22).

I overensstemmelse med ovenstående, Q = f(u) I praksis er det bekvemt og sædvanligt ikke at bruge dette udtryk, men et andet, opnået heraf som følge af differentiering. I dette tilfælde bruges begrebet diffusionskapacitans C diff af p-n-overgangen, og per definition C diff = dQ / du Kapacitansen kaldes diffusionskapacitans, da ladningen Q, der overvejes, ligger til grund for diffusionen af ​​bærere i basen.

Det er praktisk og sædvanligt at beskrive Cdiff ikke som en funktion af u, men som en funktion af strømmen i af p-n krydset.

Selve ladningen Q er direkte proportional med strømmen i (fig. 1.23, a). Til gengæld afhænger i eksponentielt af u (det tilsvarende udtryk er givet ovenfor), derfor er den afledede di / du også direkte proportional med strømmen (for en eksponentiel funktion er dens afledede større, jo større mere værdi funktioner). Det følger heraf, at kapacitansen C diff er direkte proportional med strømmen i (fig. 1.23.6):

Cdif=i·τ/φт hvor φт - temperaturpotentiale (defineret ovenfor);

τ er den gennemsnitlige flyvetid (for en tynd base) eller levetid (for en tyk base).

Den gennemsnitlige flyvetid er den tid, i hvilken de indsprøjtede elektriske bærere passerer basen, og levetiden er tiden fra indsprøjtning af den elektriske bærer i basen, indtil rekombination.

Samlet pn junction kapacitans.

Denne kapacitet C per er lig med summen af ​​de betragtede kapaciteter, dvs. C per = C bar + C diff.

Når krydset er omvendt forspændt (f< 0) диффузионная емкость практически равна нулю и поэтому учитывают барьерную емкость. При прямом смещении обычно С бар < С диф.

Ikke ensretter metal-halvleder kontakt.

Til tilslutning af eksterne klemmer i dioder anvendes såkaldte ikke-ensretterende (ohmske) metal-halvlederkontakter. Det er kontakter, hvis modstand praktisk talt ikke afhænger af hverken polariteten eller størrelsen af ​​den eksterne spænding.

Modtagelse af ikke-korrigerende kontakter - intet mindre vigtig opgave end at opnå p-n-kryds. Til siliciumenheder bruges aluminium ofte som kontaktmetal. Egenskaberne for en metal-halvlederkontakt bestemmes af forskellen i elektronarbejdsfunktionen. Arbejdsfunktionen af ​​en elektron fra et fast stof er stigningen i energi, som en elektron placeret på Fermi-niveau skal modtage for at forlade denne krop.

Lad os betegne arbejdsfunktionen for et metal med A m, og for en halvleder med A p. Ved at dividere arbejdsfunktionen med elektronladningen q får vi de tilsvarende potentialer:

φ m =Am/q,φ n =An/q

Lad os tage den såkaldte kontaktpotentialeforskel φ i betragtning mn:φ mn=φ m -φ n

For at være specifik, lad os vende os til n-type metal-halvlederkontakten. For at opnå en ikke-afhjælpende kontakt skal betingelsen φ være opfyldt mn< 0. Изобразим соответствующие зонные диаграммы для неконтактирующих металла и полупроводника (рис. 1.24).

Som diagrammet viser, energiniveauer i en halvleder er det tilsvarende ledningsbånd fyldt mindre end i et metal. Derfor, efter at have forbundet metallet og halvlederen, vil nogle elektroner bevæge sig fra metallet til halvlederen. Dette vil føre til en stigning i elektronkoncentrationen i n-type halvlederen.

Således vil ledningsevnen af ​​halvlederen i kontaktområdet blive øget, og laget, der er udtømt for frie bærere, vil være fraværende. Nævnte fænomen viser sig at være årsagen til, at kontakten vil være ikke-udbedrende. For at opnå en ikke-ensretter p-type metal-halvlederkontakt skal betingelsen φmp> 0 være opfyldt

Kontakten mellem to n- og p-type halvledere kaldes en p-n-junction eller n-p-junction. Som et resultat af kontakt mellem halvledere begynder diffusion. Nogle af elektronerne går til hullerne, og nogle af hullerne går til elektronsiden.

Som et resultat oplades halvlederne: n-positivt og p-negativt. Efter at det elektriske felt, der vises i overgangszonen, begynder at forstyrre bevægelsen af ​​elektroner og huller, vil diffusionen stoppe.

Når et pn-kryds er forbundet i fremadgående retning, vil det føre strøm gennem sig selv. Hvis du forbinder pn-krydset i den modsatte retning, vil det praktisk talt ikke passere strøm.

Følgende graf viser strøm-spændingskarakteristika for de fremadgående og omvendte forbindelser af en pn-forbindelse.

Fremstilling af en halvlederdiode

Den fuldt optrukne linje viser strøm-spændingskarakteristikken for den direkte forbindelse af pn-forbindelsen, og den stiplede linje viser den omvendte forbindelse.
Grafen viser, at pn-krydset er asymmetrisk i forhold til strømmen, da krydsets modstand i fremadgående retning er meget mindre end i den modsatte retning.

PN-forbindelsesegenskaber bruges i vid udstrækning til ensretning elektrisk strøm. For at gøre dette er en halvlederdiode lavet baseret på et pn-kryds.

Typisk bruges germanium, silicium, selen og en række andre stoffer til fremstilling af halvlederdioder. Lad os se nærmere på processen med at skabe et pn-kryds ved hjælp af germanium med n-type halvledning.

En sådan overgang kan ikke opnås ved mekanisk at forbinde to halvledere med forskellige typer ledningsevne. Dette er umuligt, fordi det skaber et for stort mellemrum mellem halvlederne.

Og vi har brug for, at tykkelsen af ​​pn-forbindelsen ikke er større end de interatomiske afstande. For at undgå dette smeltes indium ind i en af ​​prøvens overflader.

For at skabe en halvlederdiode opvarmes en p-dopet halvleder indeholdende indiumatomer til høj temperatur. Par af urenheder af n-typen afsættes på overfladen af ​​krystallen. På grund af diffusion indføres de yderligere i selve krystallen.

På overfladen af ​​en krystal med p-type ledningsevne dannes et område med n-type ledningsevne. Følgende figur viser skematisk, hvordan dette ser ud.

For at forhindre krystallen i at blive udsat for luft og lys, placeres den i en forseglet metalkasse. På grundlæggende elektriske diagrammer, er dioden angivet med følgende specielle ikon.

Halvlederensrettere har meget høj pålidelighed og lang levetid. Deres største ulempe er, at de kun kan arbejde i et lille temperaturområde: fra -70 til 125 grader.

Halvleder dioder

Halvlederdiode - element elektriske kredsløb, der har to terminaler og har ensidig elektrisk ledningsevne. Alle halvlederdioder kan opdeles i to grupper: ensretter og special. Ensretterdioder er, som navnet antyder, designet til at ensrette vekselstrøm. Afhængigt af vekselspændingens frekvens og form opdeles de i højfrekvent, lavfrekvent og pulseret. Særlige typer halvlederdioder bruger forskellige egenskaber p-n overgange: sammenbrudsfænomen, barrierekapacitans, tilstedeværelse af områder med negativ modstand osv.

Strukturelt er ensretterdioder opdelt i plan- og punktdioder og i henhold til fremstillingsteknologi i legering, diffusion og epitaksial. Plane dioder på grund af stort areal p-n-junctions bruges til at rette op på store strømme. Punktdioder har et lille overgangsområde og er derfor designet til at rette op på små strømme. For at øge lavine-nedbrydningsspændingen bruges ensrettersøjler, der består af en række dioder forbundet i serie.

Højeffekt ensretterdioder kaldes effektdioder. Materialet til sådanne dioder er normalt silicium eller galliumarsenid. Germanium bruges praktisk talt ikke på grund af den stærke temperaturafhængighed af den omvendte strøm. Siliciumlegeringsdioder bruges til at ensrette vekselstrøm op til 5 kHz. Siliciumdiffusionsdioder kan fungere ved højere frekvenser op til 100 kHz. Silicium epitaksiale dioder med et metalsubstrat (med en Schottky-barriere) kan bruges ved frekvenser op til 500 kHz. Galliumarseniddioder er i stand til at fungere i frekvensområdet op til flere MHz.

Dioder fungerer ved at bruge en elektron-hul forbindelse - et tyndt lag materiale mellem to områder forskellige typer elektrisk ledningsevne - n Og s. Hovedegenskaben ved denne overgang er asymmetrisk elektrisk ledningsevne, hvor krystallen passerer strøm i den ene retning og ikke passerer i den anden. Apparatet til elektron-hul-overgangen er vist i fig. 1.1, a. En del af det er doteret med en donorurenhed og har elektronisk ledningsevne ( n-område); den anden, doteret med en acceptorurenhed, har hulledningsevne ( s-område). Koncentrationerne af bærere i regionerne er meget forskellige. Derudover er der en lille koncentration af minoritetsbærere i begge dele.

Fig.1.1. p-n overgang:

a – enhed, b – volumetriske ladninger

Elektroner i n- områder har en tendens til at trænge ind i s-region hvor elektronkoncentrationen er meget lavere. Ligeledes huller fra s-arealer flyttes til n-område. Som følge af modbevægelse af modsatte ladninger opstår der en såkaldt diffusionsstrøm. Elektroner og huller, der har krydset grænsefladen, efterlader modsatte ladninger, som forhindrer videre passage af diffusionsstrømmen. Som et resultat etableres dynamisk ligevægt ved grænsen og ved lukning s- Og n- områder, hvor der ikke løber strøm i kredsløbet. Tæthedsfordeling volumetrisk ladning i overgangen er vist i fig. 1.1, b. I dette tilfælde, inde i krystallen, ved grænsefladen, opstår et eget elektrisk felt. , hvis retning er vist i fig. 1.1, en. Dens intensitet er maksimal ved grænsefladen, hvor der sker en brat ændring i fortegnet for rumladningen. Og så er halvlederen neutral.

Højden af ​​den potentielle barriere er p-n overgang bestemmes af kontaktpotentialforskellen n- Og s-områder, som igen afhænger af koncentrationen af ​​urenheder i dem:

, (1.1)

hvor er det termiske potentiale, Nn Og P p– koncentrationer af elektroner og huller i n- Og s-regioner, n i– koncentration af ladningsbærere i en uligeret halvleder.

Kontaktpotentialforskellen for germanium er 0,6...0,7V, og for silicium er den 0,9...1,2V. Højden af ​​potentialbarrieren kan ændres ved at påføre en ekstern spænding til p-n overgang. Hvis det eksterne spændingsfelt falder sammen med det interne, så stiger højden af ​​potentialbarrieren; med omvendt polaritet af den påførte spænding falder barrierehøjden. Hvis den påførte spænding er lig med kontaktpotentialforskellen, forsvinder potentialbarrieren fuldstændigt.

Derfor, hvis ekstern spænding reducerer potentialbarrieren, kaldes den direkte, og hvis den øger den, kaldes den omvendt.

Symbolet og strømspændingskarakteristikken (volt-ampere karakteristik) for en ideel diode er vist i fig. 1.2.

Terminalen, hvortil der skal påføres et positivt potentiale, kaldes anoden, terminalen med et negativt potentiale kaldes katoden (fig. 1.2, a). En ideel diode i ledende retning har nul modstand. I den ikke-ledende retning er der en uendelig stor modstand (fig. 1.2, b).

Fig. 1.2 Symbol (a) og strøm-spændingskarakteristik

egenskaber for en ideel diode (b)

I halvledere R-type de vigtigste bærere er huller. Hullets elektriske ledningsevne skabes ved at indføre acceptorurenhedsatomer. Deres valens er en mindre end for halvlederatomer. I dette tilfælde fanger urenhedsatomer halvlederens elektroner og skaber huller - mobile ladningsbærere.

I halvledere n-type hovedbærerne er elektroner. Elektronisk ledningsevne skabes ved at indføre donorurenhedsatomer. Deres valens er en større end halvlederatomers. Dannelse kovalente bindinger med halvlederatomer bruger urenhedsatomer ikke 1 elektron, som bliver fri. Atomerne selv bliver immobile positive ioner.

Hvis en spændingskilde er forbundet til diodens eksterne terminaler i fremadgående retning, vil denne spændingskilde skabe р-n overgang, et elektrisk felt rettet mod det indre. Det resulterende felt vil falde. I dette tilfælde vil diffusionsprocessen begynde. Jævnstrøm vil flyde i diodekredsløbet. Hvordan større værdi ekstern spænding, jo mindre det indre felt er, jo smallere blokeringslaget er, jo større er den fremadgående strøm. Med stigende ekstern spænding stiger fremstrømmen eksponentielt (fig. 1.3). Når en vis ekstern spænding er nået, vil bredden af ​​barrierelaget falde til nul. Fremadgående strøm vil kun være begrænset af volumenmodstand og vil stige lineært med stigende spænding.

Fig.1.3. I-V karakteristisk for en rigtig diode

I dette tilfælde er spændingsfaldet over dioden et direkte spændingsfald. Dens værdi er lille og afhænger af materialet:

germanium Ge: U pr= (0,3 - 0,4) V;

silicium Si: U pr=(0,6 - 1) V.

Hvis du ændrer polariteten af ​​den eksterne spænding, vil det elektriske felt af denne kilde falde sammen med den interne. Det resulterende felt vil stige, bredden af ​​det blokerende lag vil stige, og strømmen vil ideelt set vil ikke flyde i den modsatte retning; men da halvledere ikke er ideelle og ud over de vigtigste mobilbærere indeholder de en lille mængde minoritetsbærere, opstår der som følge heraf en omvendt strøm. Dens værdi afhænger af koncentrationen af ​​minoritetsbærere og spænder normalt fra enheder til snesevis af mikroampere.

Koncentrationen af ​​minoritetsbærere er mindre end koncentrationen af ​​majoritetsbærere, så den omvendte strøm er lille. Størrelsen af ​​denne strøm afhænger ikke af størrelsen af ​​den omvendte spænding. Silicium har en omvendt strøm, der er flere størrelsesordener mindre end germanium, men siliciumdioder har et højere fremadgående spændingsfald. Koncentrationen af ​​minoritetsbærere afhænger af temperaturen, og når den stiger, stiger den omvendte strøm, derfor kaldes den termisk strøm I o:

I o (T)=I o (T o)e a D T,

DT=T-To; og Ge = 0,09k-1; og Si = 0,13k-1; I oGe >>I oSi . .

Der er en omtrentlig formel

I o (T)=I o (T o)2 T * ,

Hvor T *- temperaturstigning, hvilket svarer til en fordobling termisk strøm,

T*Ge=8...10°C; T*Si=6 oC.

Analytisk udtryk for strøm-spændingskarakteristika r-p overgangen har formen:

, (1.2)

Hvor U- påført ekstern spænding.

Til en temperatur på 20 o C φ t = 0,025V.

Med en stigning i temperaturen på grund af en stigning i termisk strøm og et fald i den potentielle barriere, et fald i modstanden af ​​halvlederlagene, skifter den direkte gren af ​​strøm-spændingskarakteristikken i området med høje strømme. Volumenmodstanden af ​​halvledere falder n Og R. Som følge heraf vil fremadspændingsfaldet være mindre. Med stigende temperatur, på grund af et fald i forskellen mellem koncentrationerne af hoved- og minoritetsbærere, falder barrierelagets potentielle barriere, hvilket også vil føre til et fald U pr, fordi barrierelaget vil forsvinde ved lavere spænding.

Forskellige fremadspændinger vil svare til den samme strøm (fig. 1.4), hvilket danner en forskel DU,

Hvor e- temperaturkoefficient for spænding.

Hvis strømmen gennem dioden er konstant, vil spændingsfaldet over dioden falde. Når temperaturen stiger med én grad, falder fremadspændingsfaldet med 2 mV.

Ris. 1.4. CVC r-p overgang ved fig. 1.5. CVC af germanium og

forskellige temperaturer af siliciumdioder

Med stigende temperatur skifter den omvendte gren af ​​strøm-spændingskarakteristikken nedad (fig. 1.4). Driftstemperaturområdet for germaniumdioder er 80 o C, for siliciumdioder 150 o C.

Strøm-spændingsegenskaberne for germanium- og siliciumdioder er vist i fig. 1.5.

Differentiel modstand r-p overgang (fig. 1.6):

(1.3)

Med stigende nutidsværdi r d- falder.

Fig. 1.6 Definition af differential

diode modstand

Modstand DC r-p overgang:.

Jævnstrømsmodstand er kendetegnet ved hældningskoefficienten for en ret linje trukket fra origo til dette punkt. Modstand afhænger også af den aktuelle værdi: Når I stiger, falder modstanden . R Ge< R Si .

Strømspændingskarakteristikken for en halvlederdiode er noget anderledes end strømspændingskarakteristikken for en ideel diode. Så på grund af strømlækage langs overfladen af ​​krystallen vil den reelle omvendte strøm være større end den termiske strøm. Følgelig er den omvendte modstand af en rigtig diode mindre end den for en ideel r-p overgang.

Fremadgående spændingsfald er større end ideelt r-p overgang. Dette sker på grund af spændingsfaldet over halvlederlagene R Og P type. Desuden har rigtige dioder et af lagene R eller P har en højere koncentration af større transportører end den anden. Lag med høj koncentration Hovedbæreren kaldes emitteren og har ringe modstand. Laget med en lavere koncentration af hovedbærere kaldes basen. Det har ret betydelig modstand.

Stigningen i fremadgående spændingsfald opstår på grund af spændingsfaldet over basismodstanden.

For at beregne elektroniske kredsløb, der indeholder halvlederdioder, bliver det nødvendigt at repræsentere dem i form af ækvivalente kredsløb. Det ækvivalente kredsløb for en halvlederdiode med en stykkevis lineær tilnærmelse af dens strøm-spændingskarakteristik er vist i fig. 1.7. Figur 1.8 viser ækvivalente kredsløb, der anvender I-V-karakteristika for en ideel diode og I-V-karakteristika for en ideel p-n overgang ( r d- diode modstand, r y– diodelækagemodstand).

Fig.1.7. Approksimation af diodestrøm-spændingskarakteristikken

lineære segmenter

Fig.1.8. Udskiftning af dioder ved hjælp af strøm-spændingskarakteristika

ideel diode (a) og ideel I-V karakteristik p-n overgang (b)

Drift af en diode i et kredsløb med en belastning. Lad os overveje den enkleste kæde med en diode og en modstand, og virkningen ved indgangen af ​​dens modsatte polære spænding (fig. 1.9). Mønstret for spændingsfordelingen på kredsløbselementerne bestemmes af placeringen af ​​belastningslinjerne (fig. 1.10) - på grafen for diodens strømspændingskarakteristik langs spændingsaksen er to punkter plottet i begge retninger, bestemt +U m Og –U m forsyningsspænding, som svarer til spændingen over dioden med en kortsluttet belastning R n, og strømme afsættes på strømaksen i begge retninger U m/R n Og - U m/R n, hvilket svarer til en kortsluttet diode. Disse to punkter er forbundet parvis af rette linjer, som kaldes belastningslinjer. Lastlinjekryds R n i første og tredje kvadrant med grene

Diodens strøm-spændingskarakteristika for hver fase af forsyningsspændingen svarer til

Ris. 1.9. Kreds med diode og Fig. 1.10. I-V karakteristika for dioden med belastning

direkte belastning

deres lige store strømme (hvilket er nødvendigt, når de forbindes i serie) og bestemme positionen af ​​driftspunkterne.

Positiv halvbølge U>0, U=Um.

Denne polaritet er lige for dioden. Strøm og spænding vil altid opfylde strøm-spændingskarakteristikken:

,

Udover:

U d =U m - I d R H;

på Id=0, Ud=Um;

på Ud=0, Id=Um/RH;

med direkte forbindelse U m >>U pr(Fig. 1.10).

På praktisk ansøgning U pr>0 (U pr- fremadspænding), når dioden er åben. Når dioden arbejder i fremadgående retning, er spændingen over den minimal - ( Ge-0,4 V; Si-0,7 V), og kan betragtes som cirka nul. Strømmen vil være maksimal.

Fig.1.11. Spændings- og strømsignaler i et diodekredsløb med belastning

.

Negativ halvbølge U<0, U= -U m .

Diodekarakteristikken er den samme, men

U d = -U m -I d R H,;

Id=0, Ud=Um;

Ud=0, Id=Um/RH; U H<

Kapaciteter r-p overgang. Når den er tændt r-p overgang i modsat retning, samt ved små fremadgående spændinger i regionen r-p overgang er der et dobbelt elektrisk lag: in R område - negativ, i P områder - positive.

Akkumuleringen af ​​ukompenseret ladning i dette lag fører til udseendet af kapacitans r-p overgang, som kaldes barriere kapacitans. Det karakteriserer ændringen i den akkumulerede ladning, når den eksterne spænding ændres i henhold til fig. 1.12. Cb =dQ/dU .

Ris. 1.12. Afhængighed af barriere kapacitans

fra omvendt spænding.

Barrierekapacitans afhænger af geometriske dimensioner r-p overgang. Med stigning U arr. bredde r-p overgangen stiger og kapacitansen falder.

Når dioden tændes i fremadgående retning, forsvinder barrierekapacitansen praktisk talt, og akkumuleringen af ​​minoritetsbærere, der overføres fra emitteren, sker i diodens basislag. Denne ophobning af ladning skaber også en kapacitanseffekt, som kaldes diffusionskapacitans. S d normalt overstiger C b.

Diffusionskapacitet bestemmes Cd = dQ d/dU.

Disse kapacitanser påvirker, når dioder fungerer ved høje frekvenser. Kapaciteter r-p overgange indgår i det tilsvarende kredsløb (fig. 1.13).

Ris. 1.13. Diodeækvivalente kredsløb under hensyntagen til kapacitanser:

a – barrierekapacitet; b – diffusionskapacitet

Transiente processer i dioder. Når dioder fungerer med højfrekvente signaler (1-10 MHz), sker overgangsprocessen fra en ikke-ledende tilstand til en ledende tilstand og omvendt ikke øjeblikkeligt på grund af tilstedeværelsen af ​​kapacitans i overgangen på grund af akkumuleringen af ladninger i bunden af ​​dioden.

Figur 1.14 viser tidsdiagrammer over ændringer i strømme gennem dioden og belastning under rektangulære impulser af forsyningsspændingen. Kapacitanser i diodekredsløbet forvrænger for- og bagkanten af ​​pulserne, hvilket forårsager fremkomsten af ​​resorptionstid tp.

Når man vælger en diode til et specifikt kredsløb, skal man tage hensyn til dens frekvensegenskaber og ydeevne.

Ris. 1.14. Forbigående processer kl

skifte diode:

t f1- varigheden af ​​overgangens forkant;

t f2- varigheden af ​​bagkanten;

tp- resorptionstid.

Sammenbrud r-p overgang. Diodens omvendte spænding kan ikke stige til nogen værdi. Ved en vis omvendt spænding, karakteristisk for hver type diode, sker der en kraftig stigning i omvendt strøm. Denne effekt kaldes overgangssammenbrud. Der er flere typer nedbrydning (fig. 1.15):

1- lavinesammenbrud, når en stigning i omvendt strøm opstår på grund af lavinemultiplikation af ikke-majoritetsbærere;

Ris. 1.15. Strøm-spændingskarakteristika for forskellige typer nedbrud

2-tunnelnedbrud, ved overvindelse af den potentielle barriere og blokeringslaget sker på grund af tunneleffekten.

Under lavine- og tunnelnedbrud stiger den omvendte strøm ved en konstant omvendt spænding.

Det er elektriske nedbrud. De er reversible. Efter fjernelse U arr. dioden genopretter sine egenskaber.

3- termisk nedbrydning, det opstår, når mængden af ​​varme, der frigives i r-p overgang, afgives mere varme fra diodens overflade til omgivelserne. Desuden med stigende temperatur r-p overgang, øges koncentrationen af ​​minoritetsbærere, hvilket fører til en endnu større stigning i den omvendte strøm, hvilket igen fører til en stigning i temperatur mv. Da for dioder lavet på basis af germanium, jeg arr. større end for siliciumbaserede dioder, så for førstnævnte er sandsynligheden for termisk nedbrydning højere end for sidstnævnte. Derfor er den maksimale driftstemperatur for siliciumdioder højere (150 o...200 o C) end for germaniumdioder (75 o...90 o C).

I dette tilfælde nedbrydningen r-p overgangen er ødelagt.

Kontrolspørgsmål.

1. Hvad er en halvlederdiode? Strømspændingskarakteristika for en ideel og ægte diode?

2. Hvilke materialer bruges til at lave halvlederdioder? Hvordan skaber man områder med en eller anden type ledningsevne i et halvledersubstrat?

3. Hvad er det selvelektriske felt i en krystal ved grænsen p-n- overgang? Hvordan ændres det, når der påføres ekstern spænding?

4. Hvad forklarer effekten af ​​envejsledning p-n- overgang i en halvleder?

5. Strøm-spændingskarakteristika p-n-overgange for germanium og silicium dioder, når den ydre temperatur ændres?

6. Hvordan bestemmes en diodes differensmodstand?

7. Hvordan er strøm-spændingsegenskaberne for en diode med en belastningsledning konstrueret?

8. Forklar mekanismen for dannelse af barriere- og diffusionskapacitanser for dioden? Hvordan påvirker de driften af ​​en diode i vekselstrømkredsløb?

Foredrag 2. Særlige typer

I øjeblikket bruges tre hovedgrupper af metoder til at fremstille forbindelser i galliumarsenid: diffusion, gasfaseepitaksi og væskefaseepitaksi. Fusionsmetoden, der tidligere blev brugt i halvlederteknologien, bruges ikke længere i PCB-teknologien, da den ikke producerer en udskåret og flad elektron-hul-forbindelse og derfor er uegnet til fremstilling af laserdioder. Derfor er de vigtigste metoder til fremstilling af PCG-dioder nu diffusions- og epitaksimetoder.

8.3.1. Diffusionsmetode

Teorien om diffusion er baseret på den antagelse, at urenhedsatomer ikke interagerer med hinanden under diffusionsprocessen, og diffusionshastigheden afhænger ikke af deres koncentration. Ud fra denne antagelse udledes de fundamentale diffusionsligninger - Ficks love. Ficks første lov definerer diffusionsfluxen som en størrelse proportional med koncentrationsgradienten (under isotermiske forhold med endimensionel diffusion)

hvor er koncentrationen af ​​diffuserende atomer; x - afstandskoordinat; diffusionskoefficient.

Ficks anden lov bestemmer diffusionshastigheden

Baseret på disse love er det muligt at finde fordelingen af ​​urenhedskoncentration i en semi-begrænset prøve. I det tilfælde, hvor startkoncentrationen i krystalvolumenet er tæt på nul, og overfladekoncentrationen er og forbliver konstant, er urenhedskoncentrationen efter tid x i dybden x lig med

Hvis der sker diffusion fra et tyndt lag med en tykkelse af urenhedskoncentration pr. enhed

overflade, så er urenhedsfordelingen udtrykt ved ligningen

Bestemmelse af koncentrationsprofiler for fordelingen af ​​urenheder i en prøve udføres enten ved metoden med radioaktive sporstoffer eller ved sondemetoden til at måle "resistensspredningen" langs en skrå sektion af prøven.

Diffusionskoefficientens afhængighed af temperaturen har formen

Denne afhængighed opretholdes dog ikke altid i binære halvledere på grund af afvigelser fra Ficks lov, da urenheden interagerer med en af ​​komponenterne i forbindelsen eller med ledige stillinger dannet på grund af fordampningen af ​​den flygtige komponent under dissocieringen af ​​forbindelsen. Sommetider, som et resultat af interaktionen af ​​en urenhed med komponenterne i en forbindelse, dannes nye forbindelser, der er mere stabile end den originale binære halvleder. I forbindelser af denne type sker diffusion gennem bevægelse af atomer langs undergitterstederne for elementer i gruppe III og V. Aktiveringsenergien for diffusion afhænger af typen af ​​undergitter langs hvis knudepunkter diffusion forekommer. Denne mekanisme er dog ikke den eneste; For eksempel er diffusion af urenheder langs mellemrummene mulig. Diffusionen af ​​forskellige urenheder til binære halvledere diskuteres i anmeldelser. Data om diffusionen af ​​urenheder til galliumarsenid er angivet i tabel. 8.3.

Fremstillingen af ​​forbindelser ved diffusion kan udføres ved diffusion af både donorer til galliumarsenid-type og acceptorer til materiale af typen. Da diffusionen af ​​donorer sker meget langsomt, udføres diffusion af acceptorer sædvanligvis. De mest almindelige legeringsurenheder, der anvendes til fremstilling af injektion, er acceptoren - zink og donoren - tellur. Industrien producerer galliumarsenid-enkeltkrystaller beregnet til fremstilling af PKG, doteret med tellur til koncentrationer af disse

(klik for at se scanningen)

koncentrationer, som vist ovenfor, er optimale. Elektron-hul krydset i plader skåret af disse enkeltkrystaller er produceret ved zink diffusion, hvilket gør det muligt, ved ikke for høje temperaturer, hurtigt at producere en overgang i enhver ønsket dybde.

Galliumarsenidplader, der ankommer til diffusion, skal være specielt forberedt. Først og fremmest identificeres et plan med indeks (100) i krystallen ved hjælp af røntgenstråler. Krystallen skæres derefter i wafere parallelt med dette krystallografiske plan. Valget af fly bestemmes af følgende overvejelser. Krystaller af forbindelserne brækker let af langs (110)-planet. I den kubiske struktur af sphalerit, karakteristisk for disse forbindelser, er der tre planer (110), vinkelret på planet (111), og to vinkelrette (100). Hvis (111)-planet er valgt, kan der fremstilles trekantede PKG-dioder.

Dioder med typiske Fabry-Perot-resonatorer fremstilles let af plader skåret parallelt med (100)-planet ved en simpel dobbeltspaltning langs (110). Disse resonatorplaner skal være strengt vinkelrette på det fremtidige kryds, da tykkelsen af ​​det aktive lag af dioden kun er 1-2 mikron. Som følge heraf kan ubetydelige afvigelser af resonatorplanet føre til, at stråling slipper ud fra det aktive område. For at opfylde dette krav slibes den ene side af pladen med et pulver med en kornstørrelse på 5 μm vinkelret på de kløvede planer før diffusion. Pladens slebne overflade poleres manuelt på glas med polerpulver (med en kornstørrelse på først 1 μm og derefter 0,3 μm). Nogle gange bruges også kemisk polering.

Processen med diffusion af zink til en poleret galliumarsenidplade udføres enten i et lukket volumen (i en forseglet ampul) eller i et flowsystem. Oftere anvendes dog et lukket system. For at gøre dette pumpes ampullen først ud til et resttryk på ca. mm Hg. Kunst. Enten elementært zink eller dets forbindelser tages som en kilde til zink. Sidstnævnte forbindelse er en blanding af faste faser-forhold

som vælges afhængigt af temperaturforholdene for diffusion. Hvis elementært zink anvendes som en kilde til urenhed, anbringes elementært arsen også i ampullen i forholdet eller Som det vil blive vist nedenfor, er trykket af arsen i ampullen af ​​stor betydning i denne proces.

Der er tre varianter af diffusionsprocesser, der bruges i teknologi til at danne overgange.

1. Et-trins zinkdiffusion i en atmosfære af arsen i pladen (100) eller (111) udføres ved en temperatur på Zink og arsen fyldes i ampullen i det forhold, deres samlede koncentration i gasfasen skal være. Ved afslutningen af ​​processen, ampullen afkøles skarpt med vand. Varigheden af ​​processen vælges afhængigt af den ønskede dybde af overgangen.

Som følge af tre timers diffusion under disse forhold dannes en overgang i en dybde på omkring 20 μm.

2. Diffusion af zink efterfulgt af udglødning i en arsenatmosfære. Diffusionsprocessen ligner den ovenfor beskrevne, men i slutningen af ​​diffusionsprocessen placeres pladen i en anden ampul, hvor der også lægges arsen i en mængde Ampullen med belastningen pumpes ud til mmHg. Kunst. og opbevares i en ovn ved en temperatur på 900 °C i en periode. Udglødning hjælper med at udvide det kompenserede område, udjævne det aktive overgangslag og skabe en jævn, uskarp overgang. De optimale betingelser er følgende: Trin I (diffusion) - temperatur zinkkoncentrationsforhold varighed af stadium I Trin II (udglødning) - temperatur 900 eller - arsenkoncentrationsvarighed af stadium II Diffusionsdybden under disse forhold er ca. 8 mikron.

3. Tre-trins diffusion. Til den ovenfor beskrevne to-trins diffusionsproces tilføjes et tredje trin - overfladisk diffusion af zink for at danne et lag

Ved afslutningen af ​​processen med diffusion og afkøling af ampullen fjernes galliumarsenidpladen, og dens kant spaltes for at identificere overgangen, bestemme dybden af ​​dens forekomst og visuelt observere dens egenskaber: jævnhed, bredde osv. For at til

for at gøre overgangen tydeligt synlig, ætses spånen i en opløsning eller en dråbe af opløsningen påføres den tilhuggede overflade og efterlades i 15 - 30 s, hvorefter pladen skylles med destilleret vand. To linjer kan ses på den ætsede overflade: den nederste linje definerer overgangsgrænsen, og den øverste linje er der, hvor degenerationen af ​​-type-materialet begynder.

Mekanisme for zinkdiffusion til galliumarsenid. Fordelingen af ​​zinkkoncentration i galliumarsenid som følge af diffusion er unormal. For zinkdiffusion ved temperaturer under, kan det beskrives ved en Gaussisk fejlfunktion, dvs. ligning (8.4) og (8.5); i dette tilfælde kan værdierne af diffusionskoefficienterne beregnes under hensyntagen til parametrene i tabellen. 8.3. For diffusionstemperaturer over 800 °C følger fordelingen af ​​zink i galliumarsenid ikke dette klassiske mønster. Typiske eksempler på unormal zinkfordeling er vist i fig.

8,13 for diffusion ved temperatur for

Unormale fænomener under diffusionen af ​​zink til galliumarsenid er genstand for talrige undersøgelser. Følgende fakta er blevet bemærket.

Ris. 8.13. Profiler af zinkkoncentrationsfordeling i en galliumarseidplade for forskellige overfladekoncentrationer ved diffusionstemperatur og varighed på ca.

Ved højere diffusionstemperaturer afhænger diffusionskoefficienten af ​​zink stærkt af koncentrationen af ​​arsen, og opløseligheden af ​​zink i galliumarsenid stiger selv med tre størrelsesordener (fra 1017 til) Tilstedeværelsen af ​​defekter, strukturelle ufuldkommenheder og dislokationer accelererer diffusionen og forværrer overgangens fladhed. Studier af diffusion under isokoncentrationsbetingelser fortjener særlig opmærksomhed, dvs. i fravær af en zinkkoncentrationsgradient på prøven.

Zinkatomer kan være lokaliseret i galliumarsenid enten ved galliumsteder eller i mellemrum Derfor kan zinkdiffusion forekomme langs galliumtomrum og mellemrum. Ficks lov for en sådan dobbelt diffusionsmekanisme kan udtrykkes ved ligningen

hvor og er koefficienterne for zinkdiffusion langs mellemrummene og i henhold til mekanismen for galliumsubstitution.

Denne ligning kan forenkles ved at introducere den effektive diffusionskoefficient:

Resultaterne af isokoncentrationsdiffusion viser, at ved høje zinkkoncentrationer dominerer diffusion langs mellemrum, dvs.

Som følge heraf kan isokoncentrationsdiffusion beskrives ved ligning (8.4). Isokoncekan beregnes ud fra en analyse af koncentrationen af ​​interstitielle zinkatomer og gallium ledige pladser. Dens stærke afhængighed af zinkkoncentration er vist i fig. 8.14.

Ris. 8.14, Afhængighed af diffusionskoefficienten for zink i galliumarsenid af zinkkoncentration.

Men under virkelige teknologiske forhold ved høje temperaturer nåede overfladekoncentrationen af ​​zink på galliumarsenid lidt højere end tætheden af ​​zinkdamp i ampullen. I fravær af arsentryk i ampullen var fordelingen af ​​zink i prøven irreproducerbart forvrænget, og

Overgangen var ujævn, især ved lave zinkkoncentrationer. Indførelsen af ​​arsen i ampullen korrigerede situationen væsentligt. Diffusionskoefficientens afhængighed af zinkkoncentrationen faldt signifikant, diffusionen forløb mere regelmæssigt, og overgangen var jævn.

Man skal være opmærksom på, at unormale fænomener i diffusionen af ​​zink opstår ved temperaturer over den temperatur, hvorved galliumarsenid begynder at nedbrydes.Derfor skal der skabes et arsentryk i ampullen, der mindst svarer til dissociationstrykket for galliumarsenid. ved en given temperatur. Da zink desuden danner to kongruent smeltende forbindelser med arsen, kan deres dannelse forventes både på zinkkilden og på overfladen af ​​galliumarsenid. Disse processer, såvel som dissociationen af ​​galliumarsenid, kan føre til frigivelse af flydende gallium og dannelse af galliumopløsninger af zink og galliumarsenid, hvilket resulterer i lokale overfladeforstyrrelser, der yderligere forvrænger diffusionsprofilen og overgangen. For at eliminere disse overfladeforstyrrelser og bringe diffusionen tættere på isokoncentrationsregimet, diffunderes zink nogle gange gennem en film aflejret på galliumarsenid eller fra en film doteret med zink.

Betingelserne for at opnå reproducerbar diffusion af zink til galliumarsenid kan bestemmes ved baseret på betragtning af fasediagrammer over gallium-arsen-zink ligevægt (fig. 8.15).

Hvis kun elementært zink bruges som diffusant, vil arsen blive overført fra galliumarsenid til zinkkilden, indtil der dannes ligevægtsfaser af zinkarsenider på begge overflader. Dette vil naturligvis føre til frigivelse af flydende gallium, beskadigelse af pladens overflade og forvrængning af diffusionsfronten.

Hvis kilden er zink og arsen eller zinkarsenider, afhænger alt af mængden af ​​diffusant, dets sammensætning og temperatur. Ved små mængder diffusant (flere ampuller) dannes der ingen kondenseret fase - al zink og arsen er i dampfasen. Overfladeovergangsforstyrrelser fra diffusionsvarighed og temperatur udtrykkes